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Modelli nucleari a particelle indipendenti. Generalità
Il modello a goccia fornisce una corretta idea della masse nucleari, delle energie di
legame e di altri parametri del nucleo, e rende conto della emissione alfa e beta in
termini energetici.
Comunque, già abbiamo visto che la sola analogia con la goccia di liquido non sia
sufficiente a descrivere il nucleo: tanto è vero che abbiamo dovuto introdurre due
termini ad hoc, legati in qualche modo alla struttura interna: un termine che tenesse
conto della simmetria protoni-neutroni, ed un ulteriore termine che aggiunge una
correzione nel caso di nuclei pari-pari, dispari-dispari e pari-dispari.
Inoltre il modello a goccia non riesce a descrivere gli stati eccitati del nucleo, alcune
proprietà dei decadimenti alfa e beta, e molte altre questioni.
Come vedremo in seguito, sono state notate delle conformazioni di nucleoni
particolarmente stabili, che ricordano da vicino la struttura degli elettroni negli atomi:
certi atomi, caratterizzati da un numero “magico” di elettroni (2, 10, 18, 36, 54, 86)
sono particolarmente stabili.
Il moderno modello dell’atomo è basato sulla assunzione che gli elettroni si muovono
indipendentemente in un potenziale centrale.
Per analogia, possiamo assumere che la periodicità nelle proprietà dei nuclei sia
spiegata con un modello a particelle indipendenti.
In verità, essendo i nucleoni soggetti ad una interazione forte, ed avendo in materia
nucleare un libero cammino medio minore delle dimensioni del nucleo, resta difficile
immaginarli come particelle “indipendenti”.
Come vedremo tra breve i nucleoni possiedono all’interno del nucleo una energia
cinetica media dell’ordine di una trentina di MeV, e la sezione d’urto di interazione
nucleone-nucleone a questa energie vale circa σ = 0.3·10-24 cm2.
Essendo la densità nucleare pari a: n = 1038 nucleoni/cm3, il libero cammino medio
risulta essere: λ =
1
nσ
= 0.3 10-13 cm, quindi inferiore alle dimensioni del nucleo.
Questo porterebbe ad escludere che i nucleoni possano essere trattati come particelle
indipendenti.
Una collisione tra due nucleoni è ridotta ad una ridistribuzione di momento ed energia
tra di essi e quindi uno dei due nucleoni deve perdere una parte della sua energia e
finire in un livello energetico più basso.
Questo comunque non è possibile dal momento che tutti i livelli più bassi sono
completamente riempiti, e secondo il principio di esclusione di Pauli non vi può essere
sistemato nessun ulteriore nucleone. Così il libero cammino medio tra collisioni diviene
molto maggiore di quanto predetto dalla formula precedente, e noi possiamo supporre
che i nucleoni all’interno del nucleo siano praticamente particelle non interagenti.
Considereremo brevemente due modelli a particelle indipendenti: il più semplice
modello a gas di Fermi ed il più complesso modello a shell.
Modello a gas di Fermi
Questo modello considera il moto dei nucleoni non interagenti nel campo di una buca di
potenziale medio di ampiezza R=roA1/3.
La profondità Uo della buca che deve contenere confinati all’interno di R i nucleoni può
essere trovata dai seguenti semplici argomenti.
Lo stato fondamentale di un nucleo corrisponde allo stato energetico più basso di un
gas di Fermi allo zero assoluto, quando tutti gli stati energetici sono riempiti da
nucleoni.
Il numero di stati di un fermione di spin 1/2 è:
Integrando sul volume del nucleo
e sulle direzioni ϑ,φ di p:
d n=
6
2 ⋅ d3r ⋅ d3p
(2π)
3
3
3
3
4
4
d
r
=
V
=
π
⋅
R
=
π
⋅
r
A
∫
3
3
0
3
2
d
p
=
4π
⋅
p
dp
∫
dn =
∫∫
V
Ω
d6n =
3
4r0A
4 ⎛ r0 ⎞
2
2
4π ⋅ p dp =
⎜ ⎟ A ⋅ p dp
3
3π ⎜⎝  ⎟⎠
3
2
(2π)
3
Si noti che la densità degli stati ha questa dipendenza da p e da E:
dn
dp
dn
dE
∝ p2
=
dn dp
dp dE
∝ p2
1
E
∝ E
Il massimo valore del momento, detto momento di Fermi, è fissato dal numero di
nucleoni. Così, per protoni e neutroni abbiamo:
pmax
p
∫
0
3
4 ⎛ r0 ⎞
max
dnp =
⎜ ⎟ A pp
9π ⎜⎝  ⎟⎠
( ) =Z
3
pmax
n
∫
0
3
4 ⎛ r0 ⎞
max
dnn =
⎜ ⎟ A pn
9π ⎜⎝  ⎟⎠
( )
3
= A−Z
pp
max
⎛ 9π ⎞
=⎜ ⎟
⎝ 8⎠
⎛ 2Z ⎞
dove le funzioni ⎜ ⎟
⎝ A⎠
1/ 3
e
1/ 3
 ⎛ 2Z ⎞
⋅⎜
⎟
r0 ⎝ A ⎠
(
⎛2 A− Z
⎜
⎜
A
⎝
Con questa approssimazione p p
max
)
⎞
⎟
⎟
⎠
1/ 3
pn
max
⎛ 9π ⎞
=⎜ ⎟
⎝ 8⎠
1/ 3
(
⎛2 A−Z
 ⎜
⋅
r0 ⎜⎝
A
)
⎞
⎟
⎟
⎠
1/ 3
1/ 3
valgono ≈ 1 e sono lentamente variabili.
= pn
max
e, numericamente:
La corrispondente energia cinetica vale quindi: Tmax =
p2max
2m
p max =
3
9π c
8 r0c = 240 MeV/c
= 32 MeV .
Essendo l’energia di legame media dei nucleoni pari a 8 MeV, la profondità della buca di
potenziale deve allora essere: Uo = Tmax + B = 32 + 8 = 40 MeV.
Per un nucleo simmetrico, le buche di potenziale per protoni e neutroni hanno gli stessi
parametri se si trascura la repulsione coulombiana (questo è possibile per nuclei leggeri
con N=Z).
( p)
( p)
( n)
( n)
T
>
T
⇒
U
>
U
Se pensiamo a nuclei più pesanti, allora N > Z e si ha: max
max
0
0 , dal
momento che esiste una interazione coulombiana (repulsiva) addizionale per i protoni.
la buca di potenziale nucleare per protoni e neutroni
L’energia cinetica media dei nucleoni in un nucleo è data da:
p
< TN > =
1
2m
< p2 > =
1
2m
max
∫
p2
0
p
max
∫
0
dN
dp
dN
dp
dp
dp
=
1 3
2m 5
p2max ≈ 20 MeV
I valori di U0 e <TN > sono in accordo con quanto ricavato dagli esperimenti.
E’ curioso notare come il nucleo sia descrivibile sia come una goccia di liquido che come
un gas…
Il range di applicabilità del modello a gas di Fermi non è molto ampio: questo modello
può essere fruttuosamente applicato soprattutto per spiegare le proprietà dei nuclei
associate alla distribuzione di impulso dei nucleoni.
Quest'ultima è importante quando si considerino le caratteristiche che dipendono dai
moti interni dei nucleoni, come per esempio la produzione di pioni nelle interazioni
nucleone-nucleo (mπ = 139.5 MeV).
Per esempio una reazione del tipo:
p + 178 O →
−
O
+
p
+
p
+
π
8
16
17
è in effetti l’interazione del protone con un neutrone del nucleo 8 O , descritta da:
p + n → p + p + π−
Infatti il protone incidente, affinchè possa essere creato un pione, deve avere una
energia cinetica maggiore della massa del pione (vedere capitolo sulle reazioni nucleari
per il calcolo esatto dell’energia di soglia di una reazione).
Un protone da 150 MeV possiede una quantità di moto pari a 550 MeV/c e quindi una
lunghezza d’onda di De Broglie dell’ordine di un fermi: il protone incidente “vede” il
nucleo con un dettaglio pari alla sua lunghezza d’onda e non interagisce con l’intero
nucleo ma con i suoi costituenti.
La soglia di questa reazione è considerevolmente abbassata se il nucleone proiettile
(in questo caso p) interagisce con un nucleone interno del nucleo (in questo caso n) che,
a causa del suo moto (detto appunto “Fermi-motion”), gli sta muovendo incontro con una
energia cinetica che può valere, coma abbiamo visto, fino a 30 MeV.
In questo caso l’energia di interazione nel sistema del c.m. nucleone-nucleone cambia
relativamente al moto dei nucleoni nel nucleo .
Evidenza dei numeri magici nel sistema nucleare
Vi sono molti indizi sul fatto che i nucleoni, all’interno del nucleo, siano organizzati in
certe configurazioni particolari (che ricordano la struttura atomica), caratterizzate
da una maggior stabilità ed identificate dai cosiddetti “numeri magici”.
1) numero degli isotopi e degli isotoni stabili attorno ai numeri magici.
Se si riporta in un grafico il numero di isotopi/isotoni stabili in funzione del numero di
neutroni e/o di protoni, si notano delle strutture più o meno evidenti in corrispondenza
di certi numeri: 2, 8, 20, (28), 50, 82, 126
distribuzione dei neutroni nei nuclei stabili
distribuzione dei protoni nei nuclei stabili
2) energia di legame dell’ultimo nucleone intorno ai numeri magici.
Come vedremo nel seguito i nuclei
O8 e
8
16
40
20
Ca 20 sono doppiamente magici: hanno cioè un
numero di protoni e di neutroni corrispondente ad un numero magico. Se si aggiunge a
questa configurazione un protone (formando
( formando
O9 e
8
17
41
20
41
F
K
e
) oppure un neutrone
9 8
21 20
17
Ca 21 ) questo ultimo nucleone risulta assai poco legato, segno che la
struttura di partenza era particolarmente stabile.
Per esempio, vediamo qualche energia di legame per l’ultimo nucleone nel caso che si
arrivi o si superi di un’unità un numero magico.
15
O+n→
16
O
15
N+p→
16
O
16
O+n→
17
O
16
O+p→
17
F
B n = 15.663 MeV
3
He + n → 4 He
B p = 12.127 MeV
3
H + p → 4 He
B n = 4.143 MeV
4
He + n → 5 He
4
He + p → 5 Li
B n = 0.603 MeV
B n = 20.577 MeV
B p = 12.127 MeV
B n = 0.890 MeV
B p = 1.965 MeV
In figura sono riportate le differenze di energia di legame sia sperimentali che
teoriche in prossimità dei numeri magici: è evidente il brusco salto, spesso dell’ordine
di qualche MeV.
andamento della quantità ΔB = BN+1 – BN per neutroni
in corrispondenza dei numeri magici 50, 82 e 126
3) sezione d’urto di assorbimento dei neutroni termici.
La sezione d’urto presenta dei profondi minimi per quei nuclei che già posseggono un
numero di neutroni pari ad un numero magico, come evidente dalla figura che segue
andamento della sezione d’urto di cattura neutronica in
funzione del numero di neutroni nel nucleo
4) Le famiglie radioattive naturali terminano con il Piombo, che è doppiamente magico
(Z=82 e N=126)
Da quanto osservato fino ad ora, è evidente la somiglianza con il sistema atomico,
anch’esso caratterizzato da strutture ricorrenti particolarmente stabili in
corrispondenza dei numeri magici. Basta pensare ai gas nobili 2He, 10Ne, 18Ar, 36Kr,
54Xe, 86Rn, oppure osservare la energia di ionizzazione in funzione del numero atomico
riportata in figura.
energia di ionizzazione in funzione del numero atomico Z
Il modello a shell del nucleo
I numeri magici sono un indizio della esistenza di una struttura interna del nucleo e di
una distribuzione regolare delle particelle su livelli energetici od orbite in analogia alla
distribuzione degli elettroni nell’atomo.
Si può immaginare che l’aggregato di nucleoni su un livello energetico o su livelli molto
vicini formi una shell nucleare il cui graduale riempimento conduce alla formazione di
nuclei particolarmente stabili, in analogia con la formazione dei gas nobili come
risultato del riempimento delle shell atomiche.
Il sistema periodico degli elementi proposto per la prima volta da Mendeleev, è basato
sulla specifica natura della interazione degli elettroni con il nucleo. Esiste un campo
centrale (forza di Coulomb) e gli elettroni che si muovono in esso interagiscono
debolmente tra loro.
I livelli atomici sono occupati dagli elettroni in accordo con il principio di esclusione di
Pauli.
A prima vista sembrerebbe impossibile costruire un analogo modello a shell
nucleo.
per il
Infatti due delle tre condizioni necessarie non sono soddisfatte per i nucleoni nel
nucleo atomico: a differenza dell’atomo il nucleo non ha un centro di forza isolato ed
inoltre i nucleoni (a differenza degli elettroni) sono particelle fortemente interagenti.
La concentrazione dei nucleoni nel nucleo è dell’ordine di n=1038 nucleoni/cm3, mentre
la sezione d’urto di interazione tra due nucleoni all’energia di 30 MeV (tipica energia
cinetica all’interno del nucleo) vale σ = 0.3⋅10-24 cm2.
Pertanto il libero cammino medio di un nucleone nel nucleo risulta essere:
λ = 1/nσ = 0.3⋅10-13cm, ben inferiore alle dimensioni del nucleo.
Sembrerebbe quindi privo di significato parlare di qualsiasi moto orbitale regolare.
L’interazione tra due nucleoni, a causa della sua intensità e del suo corto range, può
essere descritta come una stretta (≈10-13cm) e profonda (≈40 MeV) buca di potenziale
che in prima approssimazione può essere considerata rettangolare.
Nel nucleo atomico i nucleoni si muovono rapidamente gli uni rispetto agli altri a
distanze confrontabili con le dimensioni della buca di potenziale: quindi l’interazione di
un nucleone con il nucleo può essere descritta mediante un campo medio indipendente
dal tempo rappresentato dalla buca di potenziale formata dalla sovrapposizione di
parecchie buche di potenziale adiacenti e sfericamente simmetrica.
Secondo le leggi della meccanica quantistica i nucleoni che si muovono nella buca
possono trovarsi in diversi stati energetici: il riempimento completo di tutti gli stati
più bassi corrisponde allo stato fondamentale del nucleo.
Una collisione tra due nucleoni è ridotta ad una ridistribuzione di momento ed energia
tra di essi e quindi uno dei due nucleoni deve perdere una parte della sua energia e
finire in un livello energetico più basso.
Questo comunque non è possibile dal momento che tutti i livelli più bassi sono
completamente riempiti, e secondo il principio di esclusione di Pauli non vi può essere
sistemato nessun ulteriore nucleone. Così il libero cammino medio tra collisioni diviene
molto maggiore di quanto predetto dalla formula precedente, e noi possiamo supporre
che i nucleoni all’interno del nucleo siano praticamente particelle non interagenti.
Abbiamo così tutte le premesse per costruire il modello a shell del nucleo: particelle
non interagenti, cioè protoni e neutroni che hanno spin semi-intero ed obbediscono al
principio di Pauli, si muovono in campo di potenziale sferico.
In prima approssimazione (trascurando la forza di Coulomb) il campo è lo stesso per
protoni e neutroni: in effetti i numeri magici per protoni e neutroni sono gli stessi.
A causa della simmetria sferica il momento angolare orbitale  è un integrale del moto
e lo stesso valore di energia corrisponde a 2+1 orientazioni.
In accordo con il principio di esclusione, 2⋅(2 +1) nucleoni di ciascun tipo (protoni o
neutroni) possono occupare questo livello di energia.
Così diventa possibile costruire un modello nel quale i nucleoni sono distribuiti in
maniera definita tra i livelli energetici.
La versione più semplice di modello a shell è il modello a particella singola per i nuclei
con A dispari.
In questo modello si assume che tutti i nucleoni, ad accezione di quello dispari spaiato,
formino un nocciolo (“core”) inerte sfericamente simmetrico con momento angolare e
momento magnetico uguali a zero: tutte le proprietà di base del nucleo sono
determinate dall’ultimo nucleone dispari.
Per determinare la posizione dei livelli di particella bisogna specificare certi parametri
della buca di potenziale: la sua larghezza è presa uguale al diametro del nucleo e la
profondità è determinata dalla condizione che l’energia di legame di un nucleone nel
nucleo è dell’ordine di 8 MeV (come visto in precedenza nel modello a gas di Fermi).
La soluzione dell’equazione di Schroedinger per una particella in questa buca di
potenziale fornisce una serie di autofunzioni ed autovalori che descrivono i vari stati
della particella nella buca.
Se si usa una buca rettangolare si ottiene la soluzione riportata nella tabella che
segue. Nella tabella gli stati (livelli) sono disposti in ordine crescente di energia e
caratterizzati dal numero quantico n (che determina il numero di nodi della funzione
d’onda) e dal numero quantico orbitale secondo la nota convenzione.
Per il principio di Pauli ciascun livello può ospitare un massimo di N=2(2+1) nucleoni di
ciascun tipo.
stati
ℓ
1s 1p 2s 1d 1f 2p 1g 2d 3s
0 1 0 2 3 1
4
2
0
N=2(2ℓ+1) 2 6 2 10 14 6 18 10 2
∑ N 2 8 10 20 34 40 58 68 70
1h
5
22
92
2f 3p
3
1
14
6
106 112
Se si cambia la forma della buca di potenziale i livelli si spostano lunga la scala
dell’energia (talvolta questo spostamento distrugge la sequenza originaria) e si
combinano a formare diversi gruppi di livelli vicini tra loro in energia, ciascuno dei quali
separati dagli altri gruppi da un salto in energia maggiore.
Questi gruppi di livelli vicini tra loro possono essere considerati le diverse shell
nucleari.
Nel modello corretto il numero di occupazione totale ( ∑ N ) di ogni shell deve
coincidere con un numero magico.
Il grande salto di energia tra le shell rende i nuclei magici eccezionalmente stabili e
rende difficile l’aggiunta di un ulteriore nucleone al sistema.
Il cambio più naturale della forma della buca consiste in un arrotondamento dei bordi:
questo non altera la sequenza dei livelli, ma produce come effetto la formazione dei
gruppi riportati nella tabella precedente qui ripetuta a bande di colori (avvicinamento
dei livelli 2s e 1d; 1f e 2p; 1g,2d e 3s; 1h,2f e 3p).
stati
1s
1p
2s
1d 1f
2p 1g 2d 3s
1h 2f 3p
ℓ
0
2
2
1
6
8
0
2
10
2 3
1 4 2 0
10 14 6 18 10 2
20 34 40 58 68 70
5 3 1
22 14 6
92 106 112
N=2(2ℓ+1)
∑N
Una buca del genere prevede i seguenti numeri magici: 2, 8, 20, 40, 70 e 112.
Un confronto con i numeri magici reali (2, 8, 20, 28, 50, 82 e 126) mostra che questo
schema fornisce valori corretti solo per la prime tre shell.
Nel 1949 Goeppert, Mayer e Jensen proposero un modello modificato che tenesse
conto della interazione spin-orbita per i nucleoni: la forma del potenziale assume la
forma :
() () ()
Vtot r = V r + U r  ⋅ s
dove V(r) è un potenziale detto di Wood-Saxon (o di oscillatore armonico), arrotondato
sia sul fondo che alla sommità:
U(r) invece risulta proporzionale a
1 ∂V
r ∂r
. In base a questo potenziale l’energia di uno
stato con dato momento angolare  assume due valori che dipendono dalla mutua
orientazione di ℓ ed s: l’orientazione parallela corrisponde al più basso valore di energia
(cioè alla più alta energia di interazione). Viene così osservato uno “splitting” dei livelli
di dato  in due sottolivelli di momento angolare j = ℓ ± ½.
Pertanto al posto di uno stato np otteniamo i due stati np3/2 e np1/2, al posto di uno
stato nd otteniamo i due stati: nd5/2 e nd3/2, e così via: lo stato a j maggiore ha la più
bassa energia. Lo splitting è piccolo per bassi , cresce con  (approssimativamente
come 2+1) e per  ≥ 4 diviene così importante che muove i due sottolivelli ℓ+½ e ℓ-½ in
diverse shell.
Nella tabella sono riportati i risultati ottenuti tramite l’introduzione dell’interazione
spin-orbita: sono indicati gli stati, il numero di occupazione per protoni e neutroni ed il
numero totale di protoni/neutroni compatibili con il dato livello. Come si vede, tutte le
shell ora si chiudono sui corrispondenti valori sperimentali dei numeri magici.
shell
stato
n=2j+1
N = ∑n
I
1s1/2
2
2
II
1p3/21p1/2
4+2=6
8
III
1d5/22s1/21d3/2
6+2+4=12
20
IV
1f7/22p3/21f5/22p1/21g9/2
8+4+6+2+10=30
50
V
1g7/22d5/22d3/23s1/21h11/2
8+6+4+2+12=32
82
VI
1h9/22f7/22f5/23p3/23p1/21i13/2
10+8+6+4+2+14=44
126
schema dei livelli del modello a shell e numeri magici
La sequenza e lo splitting dei livelli è riportato invece nella figura che segue.
il fenomeno dello ”splitting” dei livelli nucleari
lo splitting dei livelli nucleari e la formazione delle shell
Dal modello a shell discendono le seguenti assunzioni, confermate tra l’altro
sperimentalmente:
1)
2)
3)
4)
5)
il momento angolare totale J di un nucleo che consiste di un numero pari di protoni e
di neutroni è zero;
il momento angolare totale J di un nucleo che consiste di un numero dispari di
nucleoni è determinato dal momento angolare j =  + s del nucleone spaiato;
il momento angolare totale J di un nucleo dispari-dispari i cui nucleoni spaiati si
trovano in stati identici è uguale al doppio del momento angolare J del nucleone;
l’energia di un livello (di dato n) cresce all’aumentare di ;
l’energia di interazione spin-orbita per uno stato che corrisponde ad una orientazione
parallela di  ed s è minore della corrispondente energia per l’arrangiamento
antiparallelo.
3/2d5/2
p1/2
p3/2
s1/2
7Li
La verifica sperimentale dell’assegnazione degli stati quantici di momento angolare ai
vari nuclei è fornita dalla misura dei corrispondenti momenti magnetici.
Nelle tabelle che seguono sono riportati alcuni confronti tra i momenti magnetici
previsti dal modello a shell ed i corrispondenti valori misurati per nuclei leggeri.
momenti magnetici dei nuclei leggeri: confronto teoria-esperimenti per il
modello a shell
deutone (J=1): µ = µ p + µn = 2.79 − 1.91 = +0.88
3
H (J=½, protone spaiato): µ = µ p = 2.79
3He(J=½, neutrone spaiato): µ = µn = −1.91
momenti magnetici dei nuclei leggeri (in unità µN) confronto
teoria-esperimenti per il modello a shell
( )
( )
µJ = µL cos JL + µS cos JS
Ricordiamo che:
( )
( )
µI = µL cos JL + µS cos JS
dove:

N
N
µL = g L µN L

 p,n
N
µS = g S µN S
e:
cos(JS ) =
con g L = 1 e g L = 0 ;
p
n

p
µL = µN L ;
n
µL = 0
p
n
con g S = 5.58 e g S = −3.82 ;
J (J + 1) + S (S + 1) − L(L + 1)
2 J (J + 1) ⋅ S (S + 1)
cos(JL) =
J (J + 1) + L(L + 1) − S (S + 1)
2 J (J + 1) ⋅ L(L + 1)
Per il nucleo 13C che ha un neutrone spaiato nella shell p1/2 (L=1, S=1/2, J=1/2) si ha:
⎛ 1
⎛ 1⎞⎞
µI = µS cos JS == ⎜ − 3.82 ⎜ − ⎟ ⎟ µN = 0.64 µN
⎝ 3⎠ ⎠
⎝ 2
( )
( µL = 0 per il neutrone)
Per il nucleo 7Li che ha un protone spaiato nella shell p3/2 (L=1, S=1/2, J=3/2) si ha:
⎛
5 1
5⎞
µI = µL cos JL + µS cos JS == ⎜ 1 ⋅ µN ⋅
+ ⋅ 5.58µN ⋅
⎟ = 3.1µN
⎜⎝
6 2
9 ⎟⎠
( )
( )
Conseguenza e conferme della validità del modello a shell
In natura esistono nuclei con livelli metastabili (nuclei isomeri) aventi una vita media
considerevolmente lunga.
La piccola costante di decadimento è associata (vedi capitolo emissione gamma) alla
grande differenza tra i momenti angolari iniziale e finale del nucleo: ΔJ≥4.
(La probabilità di emissione gamma decresce infatti fortemente all’aumentare del ΔJ
tra i livelli).
shell
stato
n=2j+1
N = ∑n
I
1s1/2
2
2
II
1p3/21p1/2
4+2=6
8
III
1d5/22s1/21d3/2
6+2+4=12
20
IV
1f7/22p3/21f5/22p1/21g9/2
8+4+6+2+10=30
50
V
1g7/22d5/22d3/23s1/21h11/2
8+6+4+2+12=32
82
VI
1h9/22f7/22f5/23p3/23p1/21i13/2
10+8+6+4+2+14=44
126
Dalla tabella che rappresenta i vari stati del modello a shell si nota una notevole
differenza di momento angolare alla fine della shell IV, dove gli ultimi due stati
differiscono tra loro per ΔJ =
9
2
−
1
2
= 4.
Pertanto i nuclei formati dalla occupazione dello stato 2p1/2 (che hanno cioè questo
stato come stato fondamentale) avranno lo stato 2g9/2 come primo stato eccitato dal
quale una transizione è impedita.
Così, per numeri di occupazione N>20+8+4+6=38, i nuclei devono presentare proprietà
isomeriche.
Questa previsione coincide perfettamente con quanto osservato sperimentalmente e
riportato nella figura che segue, dove è riportata l’abbondanza di isomeri in funzione di
Z oppure N.
abbondanza di nuclei con stati isomerici in funzione di Z o N
Una condizione del tutto simile è ritrovata alla fine della shell V (N>50+8+6+4=68),
dove si passa da uno stato 3s1/2 ad uno stato 1h11/2, con un corrispondente salto
ΔJ =
11
2
−
1
2
= 5 e alla fine della shell VI (N>82+10+8+6+4+2=112), dove si passa da uno
stato 3p1/2 ad uno stato 1i13/2, con un corrispondente salto ΔJ =
13
2
− 21 = 6
Come ulteriore conseguenza tratta dal modello a shell vediamo le regole di selezione
del decadimento beta.
Vedremo, con lo studio del decadimento beta, che le regole di selezione sono associate
ad un cambio di parità e di spin del nucleo a seguito del suo decadimento.
Il modello a shell può prevedere questi valori e quindi la natura della transizione
(permessa o proibita). Vediamo due casi:
64 s
17
F
⎯
⎯⎯
→
O
+
a) 9
8
β
17
In questo caso il decadimento beta è ridotto ad una trasformazione del nono protone
del nucleo 17F nel nono neutrone del nucleo 17O.
In base al modello a shell, entrambi questi nucleoni si trovano nello stato 1d5/2. quindi
le trasformazione 17F→17O non prevede alcun cambio del momento angolare totale o
orbitale del nucleo che si trasforma: spin e parità restano uguali (ΔJ=0, Pf=Pi). Secondo
la teoria del decadimento beta questa trasformazione appartiene alle trasformazioni
permesse, con log(F⋅τ)= 3÷5, in ottimo accordo con il valore sperimentale 3.36.
b)
129 d
123
Sn
⎯
⎯⎯
→
Sb In questo caso il 73-esimo neutrone che occupa lo stato
50
51
β−
123
1h11/2 nello 123Sn viene trasformato nel 51-esimo protone che va ad occupare lo stato
1g7/2 nello 123Sb. Per una transizione del genere il momento angolare totale cambia di
2 unità rispettivamente, ed inoltre cambia la parità del nucleo (passando un nucleone
dalla stato h allo stato g). Quindi i nuclei 123Sn e 123Sb devono differire di 2 in spin
totale e devono avere parità opposta (ΔJ=2, Pf= - Pi).
Questa, come vedremo, è una transizione “proibita”.
D’altra parte, anche in casi apparentemente semplici, la teoria inspiegabilmente
fallisce: qui ricordiamo a titolo di esempio solo il caso del nucleo 6Li. La teoria prevede
che il momento angolare totale del nucleo sia J=3, pari al doppio del momento angolare
dei due nucleoni (protone e neutrone) spaiati, entrambi nella shell 1p3/2. Viceversa il
valore sperimentale è J=1.
Momenti magnetici e modello di Schmidt
Prendiamo ora in esame i momenti angolari e i momenti magnetici dei nuclei. Vediamo
subito che la semplice relazione tra il momento angolare e il numero di massa non
funziona. Infatti tutti i nuclei con A pari hanno momento angolare nullo mentre tutti i
nuclei con A dispari hanno momento angolare semi-intero. Una analisi dei valori dei
momenti angolari e magnetici porta alla conclusione che i momenti angolari e magnetici
dei nucleoni in un nucleo sono quasi completamente neutralizzati: infatti, il massimo
valore di momento angolare di qualsiasi nucleo non eccede poche unità ed è ben lontano
dal valore A/2 che ci si potrebbe aspettare. La stessa osservazione è vera per i
momenti magnetici. La neutralizzazione dei momenti angolari e magnetici può essere
compresa chiaramente considerando i quattro nuclei più leggeri della tavola periodica:
2
H, 3H, 3He e 4He. Il primo di questi, il deutone (d), è il nucleo atomico più semplice: il
suo momento angolare (J=1) e il suo momento magnetico (0.86µN) sono ottenuti
semplicemente sommando gli spin e i momenti magnetici di neutrone e protone:
sn + sp = ½ + ½ = 1 = Jd
µp + µn = 2.79 – 1.91 = 0.88 ≈ µd
Nel deutone nucleo gli spin di protone e neutrone non si cancellano, ma piuttosto si
sommano: protone e neutrone posso formare un sistema legato solo quando i loro spin
sono paralleli: contrariamente a quanto può avvenire in un processo di scattering
protone-neutrone, non vi sono stati legati protone-neutrone nei quali gli spin dei due
nucleoni sono antiparalleli. Questo risultato è una diretta conseguenza della
dipendenza delle forze nucleari dallo spin. Il fenomeno della compensazione dei
momenti angolari nei nuclei comincia a manifestarsi nel trizio 3H: il suo momento
angolare (J = 1/2) e il suo momento magnetico ( 2.98µN ) sono ottenuti dalla somma
degli spin e dei momenti magnetici dei due neutroni e del protone con la assunzione che
gli spin dei due neutroni siano antiparalleli e si cancellino. In questo caso anche i
momenti magnetici dei neutroni si cancellano e momento angolare e momento magnetico
del trizio sono determinati dallo spin e dal momento magnetico del protone. La stessa
situazione si ritrova nel nucleo 3He: il suo momento angolare (1/2) e il suo momento
magnetico (µ = -2.1 µN) quasi coincidono con i corrispondenti valori del neutrone spaiato
( ½ e -1.91 µN). La compensazione degli spin si manifesta molto chiaramente nel nucleo
4
He che ha J e momento magnetico nulli. La totale compensazione degli spin e dei
momenti magnetici è osservata non solo nel nucleo 4He, ma in tutti i nuclei pari-pari,
che senza eccezioni hanno J=0 e µ=0. Diviene naturale assumere che il momento
angolare e il momento magnetico dei nuclei con A dispari, che differiscono dai nuclei
pari-pari per un nucleone addizionale (o mancante), siano determinati dal momento
angolare e dal momento magnetico di questo nucleone. Questa assunzione è pienamente
confermata dagli esempi precedenti. D’altra parte si osserva una situazione anomala
quando il momento angolare e il momento magnetico di un neutrone sono confrontati
con i valori di momento angolare e magnetico del
12
C per un neutrone addizionale. Il nucleo
13
13
C, che differisce dal nucleo pari-pari
C ha lo stesso spin del neutrone, ma il suo
momento magnetico differisce da quello del neutrone non solo in grandezza ma anche
nel segno: 0.7µN contro -1.91µN del neutrone. Stessa conclusione si trae analizzando il
nucleo
15
N che ha un protone spaiato ma un momento magnetico negativo. Questa
anomalia può essere risolta assumendo appunto che il nucleone spaiato partecipi al
moto orbitale, generando ulteriore momento angolare (momento angolare orbitale) e
ulteriore momento magnetico. In analogia con la fisica atomica, il momento magnetico
corrispondente al momento angolare orbitale ℓ di un protone è:
µℓ = ℓµN, di modo che il rapporto giromagnetico vale (gℓ)p = 1. Il moto orbitale del
neutrone non crea momento magnetico dal momento che il neutrone ha carica zero. Di
conseguenza: (gℓ)n = 0. Schmidt nel 1937 usò questi concetti per sviluppare un semplice
modello a singolo nucleone per spiegare i momenti angolari e magnetici dei nuclei.
Secondo questo modello il momento angolare e il momento magnetico di un nucleo A
dispari sono determinati dal momento angolare (totale) e dal momento magnetico
(totale) del nucleone spaiato:
J = ℓ + s e µ = gℓℓ + gss
Il calcolo di J è eseguito secondo le usuali leggi di addizione dei vettori in meccanica
quantistica. Il diverso valore numerico dei rapporti giromagnetici gℓ e gs è la causa del
non parallelismo tra J e µ. Il vettore risultante µ precede attorno a J e il suo valore
medio coincide con la sua componente parallela a J. E’ questo valore medio del momento
magnetico (talvolta chiamato momento magnetico efficace) che costituisce la
grandezza “osservabile” e che si manifesta negli esperimenti.
la precessione di µ attorno a J
In un campo magnetico esterno µeff ha 2J+1 possibili proiezioni: il valore più grande di
queste caratterizza il momento magnetico. Poiché µeff è parallelo a J, il suo valore
numerico può essere espresso attraverso la relazione: µeff = gJJ, dove gJ è il rapporto
giromagnetico. Per determinare il momento magnetico efficace di un nucleone dotato
di spin e momento angolare orbitale dobbiamo calcolare il prodotto scalare tra µ e J.
µ eff
(

µ eff = µ eff
gJ
)

 
 
g   + gs s ⋅ J
µ⋅J
= µ ⋅ cos θ =  =

J
J
(
=
(
)
(
)


 
 

g   + gs s ⋅ J 
g   + gs s ⋅ J 

J
J=
J = g JJ
 =
2
J
J( J + 1)
J
)

 
g   + gs s ⋅ J
J( J + 1)
 
 
I prodotti scalari  ⋅ J e s ⋅ J si calcolano nella maniera usuale in meccanica
quantistica:
 
⋅J =
 
s⋅J =
1
2
1
2
(J( J + 1) + (  + 1) − s( s + 1) )
(J( J + 1) + s( s + 1) − (  + 1) )
Tralasciamo i calcoli espliciti e scriviamo il risultato finale:
⎛g −g ⎞

⎟
gJ = g ± ⎜ s
⎜⎝ 2 + 1 ⎟⎠
per
J=±
1
2
Così otteniamo la seguente tabella riassuntiva:
J
protone dispari
neutrone dispari
ℓ + 1/2
µ = J + 2.29
µ = −1.91
ℓ - 1/2
µ = J − 2.29
J
J+1
µ = 1.91
J
J+1
modello di Schmidt per i momenti magnetici dei nuclei con A dispari
dove i valori di µ sono in unità di magnetoni nucleari.
Dalle formule precedenti si può vedere che il segno del momento magnetico del
nucleone è determinato dalla mutua orientazione di s e di J, oltre che dal valore di ℓ.
In particolare, µ = - 0.26µN quando il protone è nello stato p1/2 (ℓ=1, J=1/2) invece che
µ = 2.79µN quando è nello stato s.
I corrispondenti valori per il neutrone sono rispettivamente µ = 0.64µN e µ = -1.91µN.
Questi valori sono in buon accordo con i valori sperimentali dei momenti magnetici dei
nuclei 13C e 15N considerati sopra.
Le figure che seguono mostrano un confronto di questi valori calcolati per nuclei A
dispari e i corrispondenti valori sperimentali. I calcoli sono mostrati con linee continue
e sono noti col termine “linee di Schmidt”.
Discutiamo nel seguito la differenta tra --- e ___
neutrone dispari
protone dispari
Un difetto della teoria è assumere che gs per un nucleone in un nucleo coincida col
valore del nucleone libero. Abbiamo già discusso come i valori dei fattori g differiscano
considerevolmente da quelli attesi per una particella elementare a spin ½. Se
spieghiamo questa differenza in termini della “nuvola di mesoni” che circonda il
nucleone, non sorprende che la nuvola mesonica in un nucleo, dove esistono altri
nucleoni e mesoni confinanti, differisca da quella del nucleone libero. Si tiene conto di
questo effetto riducendo il valore di gs. Nelle figure le linee tratteggiate sono state
calcolate con gs(legato) = 0.6gs(libero). Questa correzione (in qualche modo arbitraria)
e la dispersione dei punti sperimentali attorno alle linee teoriche suggeriscono che il
modello a shell dia solo una spiegazione semplificata della struttura dei nuclei.
Momento di Quadrupolo Elettrico Q
Scegliendo come asse di simmetria l’asse z, il momento di quadrupolo classico per una
carica puntiforme è definito come:
(
eQ = e 3z2 − r2
)
Se la particella si muove con simmetria sferica, in media x2 = y2 = z2 = r2/3 e Q=0
Se la particella si muove in un’orbita piatta nel piano x-y, allora z = 0 e Q = -r2.
In meccanica quantistica:
(
)
eQ = e ∫ ψ * 3z2 − r2 ψ ⋅ dv
per un protone singolo; per un neutrone Q=0.
Se |ψ|2 è sfericamente simmetrica: Q = 0;
Se |ψ|2 è concentrata nel piano x-y (z≈0): Q ≈ -<r>2 (forma a disco);
Se |ψ|2 è concentrata lungo l’asse z (z≈r): Q ≈ +2<r>2(forma a sigaro);
Il momento di quadrupolo ha le dimensioni di una carica per una superficie e in fisica
nucleare si misura in e-barn (o talvolta semplicemente in barn).
Se ci limitiamo a nuclei con un solo nucleone spaiato, il modello a shell prevede il
seguente risultato:
< Q sp > = −
2j − 1
( )
2 j−1
< r2 >
Per una sfera uniformemente carica:
< r2 > =
3
5
R2 =
3
5
r02A2/ 3
Usando questi risultati sono stati calcolati i momenti di quadrupolo riportati nella
tabella che segue (espressi in barn):
I calcoli forniscono il segno corretto, ma valori 2-3 volte più piccoli. Una ulteriore
difficoltà sorge dai nuclei con un neutrone spaiato, che dovrebbero avere Q = 0. Dalla
tabella appare che il neutrone dispari dà un contributo minore di un protone, ma
decisamente non nullo. Una spiegazione potrebbe essere che, se in una sotto-shell vi è
più di un nucleone, tutti i nucleoni della sotto-shell contribuiscono al valore di Q. Poichè
la capacità di una qualsiasi sotto-shell vale 2j+1, il numero di nucleoni in una sotto-shell
non piena varia tra 1 e 2j. Il corrispondente momento di quadrupolo è allora dato da:
< Q > = < Q sp
⎛
⎛
⎞
2j − 1
n−1
⎜
> ⋅⎜ 1 − 2
⎟=−
⎜2 j−1
2j − 1 ⎠
⎝
⎝
( )
⎞ ⎛
⎞
n
−
1
2
⎟ ⋅ ⎜1 − 2
⎟⋅<r >
⎟ ⎝
2j − 1 ⎠
⎠
dove n è il numero di nucleoni della sotto-shell (1 ≤ n ≤ 2j).
Per n = 1: < Q > = < Qsp> e quando n = 2j (cioè manca solo un nucleone per riempire la
sotto-shell): < Q > = - < Qsp> (Qsp = Q-single particle)
Nella tabella precedente sono indicati i Q di questi stati di lacuna (buco, dall’inglese:
hole), dai quali si può vedere che, con buona approssimazione:
Q(particella) = - Q(lacuna)
In particolare i Q di lacuna sono positivi e opposti in segno ai Q di particella.
La figura mostra i Q misurati per lo stato fondamentale dei nuclei pari-dispari. La
teoria prevede il cambio di segno, ma la situazione non è completamente simmetrica: in
natura esistono più nuclei con Q > 0 che con Q < 0. Inoltre il modello non riesce a
prevedere gli elevati valori di Q (che raggiungono parecchi barn) in alcuni nuclei
pesanti.
Stati eccitati
È anche possibile, entro certi limiti, fare previsioni su spin e parità degli stati eccitati.
Per esempio, I primi stati eccitati del nucleo
9
3
Be sono,
nell’ordine: 1/2+, 5/2-, 1/2-,
5/2+. La possibile struttura a shell corrispondente ai livelli eccitati è la seguente:
d5/2
p1/2
d5/2
p1/2
d5/2
p1/2
p3/2
s1/2
p3/2
s1/2
p3/2
s1/2
9
4
( )
Be g.s.
3
2
−
9
! !
!
4
d5/2
p1/2
d5/2
p1/2
p3/2
s1/2
p3/2
s1/2
(
o
Be
3
ecc.
4
9
)
!
1
2
!
−
(
)
o
Be
4
ecc.
4
9
! !
(
Be 1 ecc.
o
)
1
2
+
9
!
!
5
2
+
!
4
(
Be 2 ecc.
o
)
5
2
−
L’unica struttura a shell non immediata è quella del secondo stato eccitato (5/2-).
Avendo il livello spin semintero deve comportare un numero dispari di nucleoni spaiati.
Avendo inoltre parità negativa, dei tre nucleoni uno solo deva avere parità negativa. Gli
spin totali 5/2, 3/2 e 1/2 si possono combinare per ottenere J = 5/2
Nucleoni di valenza
Il modello a shell, nonostante la sua semplicità, spiega con successo spin e parià dello
stato fondamentale di praticamente tutti i nuclei A-dispari, e in maniera soddisfacente
rende conto del momenti di dipolo magnetico (e anche di quadrupolo elettrico). La
particolare interpretazione del modello a shell che abbiamo considerato è detto
“modelo a shell estremo”.
La sua assunzione di base è che tutti i nucleoni meno uno sono accoppiati e che le
proprietà del nucleo derivano dal moto del singolo nucleone spaiato.
Questa è ovviamente una semplificazione estrema, e come migliore approssimazione
possiamo trattare tutti i nucleoni delle shell non riempite.
Così in un nucleo come il
43
20
Ca 23 con tre nucleoni oltre la shell con N = 20, il modello a
shell estremo considera soltanto il ventitreesimo neutrone, mentre un modello a shell
più realistico dovrebbe considerare tutti e tre i neutroni di valenza.
Per il
45
Ti23 dovremmo considerare tutti i cinque nucleoni (2 protoni e 3 neutroni) che
22
si trovano oltre la shell chiusa a Z =20 e N = 20. Se il modello a shell estremo fosse
completamente valido dovremmo essere in grado di riprodurre diagrammi delle varie
shell studiando gli stati eccitati dei nuclei.
Esaminiamo alcuni esempi di questa procedura.
La figura mostra alcuni degli stati eccitati del nuclei
O9 e
8
17
17
9
F8 , ciascuno dei quali ha
solo un nucleone oltre al core doppiamente magico (N =8, Z = 8).
Interpretazione del modello a shell dei livelli di
Lo stato fondamentale è un
5
2
+
17
O e 17F
come ci si aspetta dallo stato d5/2 del nono nucleone.
Dalla figura ci aspetteremmo di trovare stati eccitati con assegnazione di spin e parità
1
2
+
e
3
2
+
, corrispondenti ai livelli 1s1/2 e 1d3/2.
Secondo questa asserzione, quando forniamo energia ad un nucleo, il core rimane inerte
e la particella dispari assorbe questa energia e salta ad occupare un livello più alto.
Il valore 1/2+ predetto dal modello a shell appare come primo stato eccitato, ma lo
stato 3/2+ appare molto più alto.
Inoltre, come possiamo spiegare i livelli 1/2-, 3/2- e 5/2- ? Gli stati del modello a shell
a parità negativa 2p1/2, 2p3/2 e 1f5/2 sono infatti ben al di sopra del livello 1d3/2.
La figura mostra una possibile spiegazione per lo stato 1/2-: invece di eccitare il
nucleone dispari ad un livello più alto, rompiamo la coppia nel livello 1p1/2 ed eccitiamo
uno dei due nucleoni ad accoppiarsi con il nucleone nel livello 1d5/2: in questo modo il
nucleone spaiato è ora nel livello 1p1/2, dando appunto lo stato eccitato 1/2-.
(Dal momento che l’energia di “pairing” cresce con ℓ, è energeticamente favorevole
rompere una coppia ℓ=1 per formare una coppia ℓ=2).
Un ragionamento simile potrebbe essere fatto per spiegare lo stato 3/2-, ma lo stesso
tipo ragionamento non riesce comunque a spiegare lo stato 5/2-.
Appendice
In questo modello i nucleoni sono trattati come particelle indipendenti tra loro e
soggette ad un potenziale che rappresenta l’energia di legame di ciascun nucleone con il
resto dei nucleoni. Pertanto si può scrivere l’equazione di Schroedinger per ogni singolo
nucleone e trovare la funzione d’onda e l’energia corrispondente (in generale una serie
di autofunzioni con le corrispondenti energie). Essendo i nucleoni non interagenti tra
loro, la funzione d’onda del nucleo e la sua energia sono date rispettivamente dalle
seguenti espressioni:
(
)
() ( )
( )
ψ r1 , r2 , ....rA = ψ 1 r1 ⋅ ψ 2 r2 ⋅ ....ψ A rA
E = E1 + E2 + E2 + …… + EA
()
dove ψ i ri ed Ei sono la funzione d’onda e l’energia dello i-esimo nucleone che
soddisfano l’equazione di Schroedinger:
∇2 ψ +
2m

2
(E − V (x, y, z)) ψ = 0
∂2
2
dove ∇ =
∂x
2
+
∂2
∂y
2
+
∂2
∂z2
è il laplaciano, E è l’energia totale e V(x,y,z) rappresenta il
potenziale nucleare. In generale viene considerato un potenziale dipendente solo da r:
V(r). I potenziali più usati sono:
V( r) = −
Ze2
r
V( r) = 21 k ⋅ r2
(potenziale coulombiano)
(oscillatore armonico)
⎧ V= 0 0≤r<a ⎫
⎨
⎬
a ≤r ⎭
⎩ V=∞
(buca sferica infinita)
⎧⎪ V = −V
0
⎨
⎩⎪ V = 0
(buca sferica finita)
0 ≤ r < a ⎫⎪
⎬
a ≤ r ⎭⎪
V( r) = −V0 ⋅ e −r / a
(potenziale esponenziale)
Essendo V=V(r), la funzione d’onda si può scrivere fattorizzata nel seguente modo:
() (
) () () ( )
ψ r = ψ r, θ, ϕ = Ψ r ⋅ Θ θ ⋅ Φ ϕ
e l’equazione di Schroedinger si può dividere in tre equazioni nelle tre variabili r,ϑ,ϕ:
d2Φ
dϕ
2
+ αΦ = 0
(1)
d ⎛
dΘ ⎞
αΘ
+ βΘ = 0
⎜ sin θ
⎟−
2
sin θ dθ ⎝
dθ ⎠ sin θ
(2)
1 d ⎛ 2 dΨ ⎞ 2m
β
r
+
E
−
V
(
r
)
Ψ
−
Ψ=0
⎜
⎟
2
2
2
r dr ⎝ dr ⎠ 
r
(3)
1
(
dove α e β sono costanti.
)
Le soluzioni della (1) e della (2) non dipendono dal potenziale e sono rispettivamente:
()
Φ ϕ =
1
2π
exp( imϕ ) ,
(
Θ ( )
(
m

)
⎛ − m
⎞
2 + 1 ⎟
z =⎜
⎜ +m
2 ⎟⎟
⎜⎝
⎠
)
con m2 = α , e m =0, ±1, ±2, …
1/ 2
(
⋅ 1 − z2
)
m/2
⋅
d
m
dz
m
()
P z
con z =cos(ϑ), e P (z) polinomi di Legendre
P0 = 1
P1 = z
P2 =
P3 =
P4 =
1
2
1
2
1
8
(3z − 1)
2
(5z − 3z)
(35z − 30z + 3)
3
4
con: (+1)= β,
2
=0, 1, 2, ......... , m =0, ±1, ±2, …±
Essendo il valore delle costanti α e β fissato nelle equazioni (1) e (2), l’equazione (3)
diventa:
( ) ⎞⎟ Ψ = 0
2
⎛

 +1
⎛
⎞
1 d 2 dΨ
2m ⎜
E − V( r) +
⎜r
⎟+
r2 dr ⎝ dr ⎠ 2 ⎜⎝
2mr2
(
)
() r
Scrivendo: Ψ r =
u r
⎟
⎠
, si ha:
( ) + 2m ⎛⎜ E − V( r) +   ( + 1) ⎞⎟ u (r) = 0
d2u r
2
2 ⎜⎝
dr2
con:
2mr2
( )
2  + 1
termine di potenziale centrifugo (positivo quindi repulsivo). Chiamando:
2mr2
( )
2  + 1
() ()
Veff r = V r +
d2u
dr
2
+
2m

2
⎟
⎠
2mr2
(E − V
eff
)
, si ottiene:
( r) u = 0
Detto ϑ il numero di nodi della funzione u(r), si definiscono i seguenti numeri quantici
che rappresentano uno stato, cioè una soluzione dell’equazione di Schroedinger:
ν=ϑ+1
numero quantico radiale (νmin = 1);

numero quantico orbitale (min = 0);
n=ν+=ϑ++1
numero quantico totale (νmin = 1)
Sistema atomico
Gli elettroni sono legati al nucleo dal potenziale coulombiano
V( r) = −
Ze2
r
e la loro energia totale (negativa in quanto lo stato è legato) è data da:
E=−
Z 2e 4 m e
22n2
con n=1, 2,...
L’energia quindi dipende solo dal numero quantico principale n. In base ai diversi valori
di n e , si ha la seguente nomenclatura:
=0⇒s
=1⇒p
=2⇒d
=3⇒f
=4⇒g
=5⇒h
=s⇒i
n = 1 → 1s
n = 2 → 2s
n = 2 → 2p
n = 3 → 3p
n = 3 → 3d
n = 4 → 4d
………..
………..
………..
n = 7 → 7i
n = 8 → 8i
Per ogni valore di n, quindi fissato lo stato energetico, vi possono essere diversi valori
di  che danno la stessa energia, e per ogni  vi sono 2+1 valori di m (proiezione di 
lungo l’asse z).
Inoltre, considerando che gli elettroni sono fermioni con spin ½, vi sono ancora due
possibilità di orientamento dello spin : ± ½.
Pertanto, poichè per il principio di Pauli in uno stato con fissati numeri quantici,
compresa la proiezione dello spin e del momento angolare orbitale, può stare un solo
elettrone, si hanno per ciascuno stato energetico (n fissato) i seguenti numeri di
occupazione:
n
1
2
3
4
5
6
ϑ

0
1
0
2
1
0
3
2
1
0
4
3
2
1
0
5
4
3
2
1
0
0
0
1
0
1
2
0
1
2
3
0
1
2
3
4
0
1
2
3
4
5
(n, )
1s
2s
2p
3s
3p
3d
4s
4p
4d
4f
5s
5p
5d
5f
5g
6s
6p
6d
6f
6g
6h
2(2+1)
2
2
2
6
8
2
6
10
18
2
6
10
14
32
2
6
10
14
18
50
2
6
10
14
18
22
72
Σ
2
10
28
60
110
182
In effetti, l’azione del nucleo fa sì che l’ordine dei livelli non sia proprio questo: alcuni
livelli si accavallano e la sequenza di chiusura delle shell è diversa da quella indicata in
tabella: l’ordine naturale è il seguente:
1s 2s 2p 3s 3p 4s 3d 4p 5s 4d 5p 6s 4f 5d 6p 7s 5f 5d.